磁控濺射法生長Bi2Te3/CoFeB雙層異質結太赫茲發射*

張帆 許涌 柳洋 程厚義 張曉強杜寅昌 吳曉君 趙巍勝?

1) (北京航空航天大學微電子學院, 大數據科學與腦機智能高精尖創新中心, 北京 100191)

2) (北京航空航天大學, 北航合肥創新研究院, 合肥 230012)

3) (北京航空航天大學電子信息工程學院, 北京 100191)

1 引 言

高性能的太赫茲輻射源對太赫茲波譜、成像及通訊等應用領域的發展起重要推動作用. 近年來,研究人員利用鐵磁/非磁異質結中的自旋-電荷轉換效應發展了一系列的自旋太赫茲輻射源. 基于飛秒激光抽運的自旋太赫茲源由于具有高效率、超寬帶、低成本、易集成等優點而成為太赫茲科學與應用領域的研究熱點[1?10]. 在鐵磁/非磁異質結中,非磁層的材料選擇決定了異質結界面的自旋-電荷轉換效率, 從而影響太赫茲發射性能. 目前, 自旋太赫茲源研究較為廣泛的體系是鐵磁/重金屬結構. 重金屬材料中的逆自旋霍爾效應實現了超快時間尺度上了自旋-電荷轉換, 因此重金屬的自旋霍爾角的大小對太赫茲發射性能有非常重要的影響[2].

近年來, 拓撲絕緣體由于其獨特的物理性質而引起研究人員的關注[11?14]. 拓撲絕緣體的體相是絕緣的, 表面卻具有金屬性質, 形成拓撲保護, 具有強自旋-軌道耦合作用, 擁有優越的自旋-電荷轉換特性[15]. Wang等[16]將拓撲絕緣體Bi2Se3作為非鐵磁層與鐵磁體Co結合, 發現Bi2Se3/Co可產生較強的太赫茲發射, 并區分了拓撲絕緣體Bi2Se3自身的貢獻和自旋-電荷轉換的貢獻, 其中自旋-電荷轉換為主要貢獻. 而在自旋-電荷轉換中, 表面的逆Edelstein效應起主要作用, 但未能完全排除體相的逆自旋霍爾效應的存在. 除此之外, 拓撲絕緣體自身受飛秒激光抽運也可以發射太赫茲波. Braun等[17]用飛秒激光抽運拓撲絕緣體Bi2Se3單晶, 在其表面觀察到轉移電流, 這是由于電子密度沿Se—Bi鍵的瞬時位移引起的, 此行為主導了表面電流響應, 可向外輻射太赫茲波. Fang等[18]采用分子束外延方法制備了拓撲絕緣體Bi2Te3薄膜,并研究了飛秒激光抽運Bi2Te3薄膜產生的太赫茲輻射, 他們發現Bi2Te3的漂移電流的貢獻要比擴散電流的貢獻大一個量級, 而非線性電流的貢獻則超過了漂移電流和擴散電流的貢獻, 證明了拓撲絕緣體表面對光有超快非線性響應, 揭示了非線性電流沿Bi—Te鍵流動.

目前, 拓撲絕緣體材料大多采用分子束外延方法制備. 從應用潛力看, 分子束外延方法雖然能夠制備出高品質的單晶薄膜, 但是制備尺寸受限, 且制造成本較高. 如果用磁控濺射方法制備拓撲絕緣體/鐵磁異質結, 將能夠批量生長直徑達 4 in (1 in =2.54 cm)的晶圓級大尺寸樣品, 降低制造成本, 有望推廣到商業化應用. 但是用磁控濺射方法制備的拓撲絕緣體/鐵磁異質結的太赫茲發射性能未見報道. 本文采用磁控濺射方法制備了拓撲絕緣體Bi2Te3/鐵磁CoFeB雙層異質結, 利用太赫茲時域光譜系統對Bi2Te3/CoFeB的太赫茲發射性能進行了深入研究, 發現在飛秒激光放大級脈沖作用下, Bi2Te3/CoFeB呈現高效率的太赫茲發射. 通過樣品和結構的進一步優化, Bi2Te3/CoFeB將有望獲得更高的發射效率, 具備商業化應用潛力.

2 實驗部分

2.1 樣品制備

本文實驗所用的樣品包括Bi2Te3(4)/CoFeB(2),Bi2Te3(4), CoFeB(2), W(4)/CoFeB(2.2) 和 Pt(4)/CoFeB(2.2), 括號中的數字表示厚度, 單位是納米.在單拋的MgO襯底上制備Bi2Te3(4)/CoFeB(2),Bi2Te3(4), CoFeB(2) 這三種樣品. MgO 襯底厚度為 0.5 mm. 為了比較不同襯底的影響, 分別在玻璃和高阻硅襯底上制備Bi2Te3(4)/CoFeB(2)樣品,玻璃襯底和高阻硅襯底厚度均為0.5 mm. W(4)/CoFeB(2.2)和Pt(4)/CoFeB(2.2)樣品的襯底材料是玻璃. 利用高真空AJA濺射系統制備這些樣品,濺射系統的本底真空為 2.0 × 10–8Torr (1 Torr =133.322 Pa), 所有樣品都在低于 2 mTorr的氬氣壓力下沉積. Bi2Te3(4)/CoFeB(2), Bi2Te3(4)和CoFeB(2)樣品上均覆蓋一層3 nm厚的SiO2作為保護層. Bi2Te3, CoFeB, SiO2, W 和 Pt的生長速 率 分 別 為 0.067, 0.006, 0.008, 0.021 nm/s和0.077 nm/s.

2.2 樣品的太赫茲發射性能測試

利用太赫茲時域光譜系統進行樣品的太赫茲發射性能測試, 實驗裝置如圖1(a)所示. 實驗中使用的激光器是鈦: 藍寶石再生放大器(中心波長800 nm, 脈沖寬度 35 fs, 重復頻率為 1 kHz). 超快飛秒激光被分束鏡分成抽運光和探測光兩部分. 功率為 18 mW、光斑大小為 3 mm (0.255 mJ/cm2)的抽運光從樣品一側以正入射的方式照射樣品.產生的太赫茲脈沖最后由離軸拋物面鏡聚焦到2 mm 厚的ZnTe 晶體上進行自由空間電光采樣. 實驗在室溫下進行, 太赫茲系統沒有抽真空和充入干燥氮氣排除水蒸氣影響. 施加于樣品的磁場大小約為 1000 Oe (1 Oe = 1.0 × 10–4T), 方向平行于薄膜表面, 如圖1(b)所示.

圖 1 (a)實驗裝置示意圖; (b) Bi2Te3(4)/CoFeB(2)異質結的結構示意圖Fig. 1. (a) Schematic diagram of experimental setup; (b) schematic illustration of BiTe/CoFeB heterostructure structure information.

3 結果與討論

為了研究Bi2Te3/CoFeB異質結制備中襯底的影響, 利用磁控濺射分別在MgO, 高阻硅和玻璃這三種襯底上生長了Bi2Te3(4)/CoFeB(2), 并利用太赫茲時域光譜系統對這三個樣品進行了太赫茲發射性能測試, 結果如圖2所示. 從圖2中可以明顯看出, 生長在MgO襯底上的Bi2Te3(4)/CoFeB(2)發射的太赫茲波信號最強, 具有相對較好的太赫茲輻射性能, 與文獻[19]中報道的結果一致. 這是由于玻璃材料與MgO相比, 吸收較多的太赫茲波,導致最終探測到的玻璃襯底上的Bi2Te3(4)/Co-FeB(2)發射的太赫茲波信號稍弱于MgO襯底上的Bi2Te3(4)/CoFeB(2). 高阻硅雖然對太赫茲波的吸收系數很小[20], 但是透過薄膜的剩余抽運光照射到高阻硅上, 激發高阻硅產生光生載流子, 改變了高阻硅的電導率, 減低了太赫茲波的透過率,因此探測到的太赫茲波信號較小.

圖 2 生長在 MgO、高阻硅和玻璃襯底上的 Bi2Te3(4)/CoFeB(2)異質結的太赫茲發射性能比較Fig. 2. Comparison of the terahertz waveforms generated from the Bi2Te3(4)/CoFeB(2) heterostructure grown on MgO, high resistivity silicon, and glass substrates.

為了排除Bi2Te3/CoFeB異質結太赫茲發射過程中Bi2Te3層和CoFeB層貢獻, 分別對純Bi2Te3薄膜、CoFeB薄膜和Bi2Te3/CoFeB異質結進行了相同的條件下太赫茲發射光譜的測試. 唯一不同的是在測試Bi2Te3薄膜時沒有施加磁場, 而對CoFeB薄膜和Bi2Te3/CoFeB異質結進行測試時外加了一個面內的磁場對CoFeB的磁化進行定向, 測試結果如圖3所示. 純Bi2Te3薄膜和CoFeB薄膜均未測到太赫茲輻射, 而Bi2Te3/CoFeB異質結則發射較強的太赫茲波. 對于純Bi2Te3薄膜和CoFeB薄膜的測試結果與文獻[16]報道不一致.文獻中是采用分子束外延方法制備拓撲絕緣體Bi2Se3單晶薄膜, 純Bi2Se3薄膜發射的太赫茲波主要是由于Se—Bi鍵上的瞬態電荷轉移引起的轉移電流而產生的. 本工作是采用磁控濺射法制備的Bi2Te3薄膜, 為多晶, 相對于單晶薄膜而言, 多晶薄膜中Bi—Te鍵角度是隨機的, 不像單晶薄膜中鍵的方向一致, 因此在多晶Bi2Te3薄膜中凈電流較小或為0, 以致無法探測到太赫茲輻射. 對于CoFeB薄膜, 厚度只有 2 nm, 可能由于厚度太薄, 導致由于退磁效應產生的太赫茲輻射很弱, 難以探測到. 這說明對于磁控濺射方法制備的Bi2Te3/CoFeB異質結的太赫茲發射與其異質界面有關, 而純Bi2Te3薄膜自身和鐵磁層CoFeB的退磁效應對Bi2Te3/CoFeB異質結的太赫茲發射的影響可忽略.在飛秒激光脈沖抽運下, CoFeB層中的電子被激發至費米能級以上, 由于自旋向上和自旋向下的電子遷移率不同, 在Bi2Te3/CoFeB異質結的界面上形成了自旋極化電流[1,21]. 由于Bi2Te3中存在強自旋軌道耦合作用, 超快自旋極化電流可以轉換為超快電荷電流[16], 從而向外輻射太赫茲波. 從圖3(b)中可以看出, Bi2Te3(4)/CoFeB(2)輻射的太赫茲帶寬約為2.4 THz.

圖 3 (a) CoFeB(2), Bi2Te3(4) 和 Bi2Te3(4)/CoFeB(2)輻射的太赫茲波形; (b) Bi2Te3(4)/CoFeB(2)輻射的太赫茲頻域譜Fig. 3. (a) Terahertz waveforms generated from CoFeB(2),Bi2Te3(4), and Bi2Te3(4)/CoFeB(2), respectively; (b) terahertz spectra obtained from Bi2Te3(4)/CoFeB(2).

為了進一步研究Bi2Te3/CoFeB異質結的太赫茲發射中抽運光入射方向的影響, 分別讓抽運光從樣品的正面、背面入射, 即抽運光分別從薄膜一側和襯底一側入射, 并且反轉外加磁場的方向, 結果如圖4(a)所示. 這里需要指出的是, 由于MgO襯底是單拋的, 樣品背面激光的透射率較低, 因此當抽運光從樣品背面即襯底一側入射時, 透過襯底照射到薄膜的抽運光強度下降, 因此樣品發射的太赫茲波的振幅小于抽運光從樣品正面入射時樣品發射的太赫茲波的振幅. 從圖4(a)中可以看出, 當外加磁場方向一致, 抽運光分別從樣品的正面和背面入射時, 樣品發射的太赫茲波形相反; 當抽運光入射方向一致, 外加磁場反向時, 樣品發射的太赫茲波形相反. 這一結果與文獻[16]報道一致, 進一步說明Bi2Te3/CoFeB異質結的太赫茲發射與自旋-電荷轉換相關.

Bi2Te3/CoFeB異質結中, 超快自旋流可能通過逆Edelstein效應或逆自旋霍爾效應轉化為超快電荷流. 根據文獻[16], 通過逆Edelstein效應產生的電荷流通過逆自旋霍爾效應產生的電荷流jc∝js× σ, 其中,jc是電荷流,js是自旋流,σ是自旋極化方向,是拓撲絕緣體/鐵磁異質結界面的法向單位矢量, 平行于js. 當抽運光從樣品的背面入射時,和js的方向與抽運光從樣品的背面入射時的和js的方向相反, 因此, 通過逆Edelstein效應和逆自旋霍爾效應產生的jc均反向,從而發射的太赫茲波形相反. 當外加磁場反向時,由于σ決定于外加磁場的方向, 因此σ也反向, 從而jc反向, 導致發射的太赫茲波形相反. 還研究了Bi2Te3(4)/CoFeB(2)異質結發射的太赫茲脈沖的偏振. 利用太赫茲偏振片, 在外置磁鐵為水平方向的時候, 測量得到的太赫茲輻射為豎直偏振. 從圖4(b)中可以看出從0°到360°旋轉外加磁場時, Bi2Te3(4)/CoFeB(2)異質結發射的太赫茲脈沖的峰值振幅呈正弦曲線變化. 外加磁場方向改變時, 由于σ決定于外加磁場的方向, 所以σ隨著外加磁場方向的變化而改變,jc隨之變化, 因此發射的太赫茲波的偏振可以由外加磁場方向控制. 在本實驗中, 探測晶體ZnTe的最優探測方向固定在y軸方向.所以, 太赫茲峰值振幅隨外加磁場方向(與x軸的夾角為θ)呈正弦函數關系.

圖 4 Bi2Te3(4)/CoFeB(2) 異質結的太赫茲輻射 (a) 抽運光從Bi2Te3(4)/CoFeB(2)樣品正面和背面入射以及磁場反向時Bi2Te3(4)/CoFeB(2) 輻射的太赫茲波形; (b) Bi2Te3(4)/CoFeB(2)異質結發射的太赫茲脈沖的峰值振幅與施加的外磁場方向的關系Fig. 4. Terahertz emission from Bi2Te3(4)/CoFeB(2) heterostructure: (a) Terahertz waveforms emitted from the Bi2Te3(4)/CoFeB(2) heterostructure measured with front and back sample excitation and reversed magnetic field; (b) the peak amplitude of the terahertz signal emitted from the Bi2Te3(4)/CoFeB(2) heterostructure as a function of magnetic field angle q, with respect to the x-axis.

將Bi2Te3(4)/CoFeB(2)與W(4)/CoFeB(2.2)、Pt(4)/CoFeB(2.2)的太赫茲發射性能進行比較,對襯底進行歸一化處理, 結果如圖 5所示.W(4)/CoFeB(2.2)、Pt(4)/CoFeB(2.2)均是通過逆自旋霍爾效應實現自旋-電荷的轉換, 從而發射太赫茲. Pt與 W 的自旋霍爾角符號相反, 因此, W(4)/CoFeB(2.2)、Pt(4)/CoFeB(2.2)發射的太赫茲波形相反. Pt 的自旋霍爾角較大, 由于電荷流jc的大小與非鐵磁層自旋霍爾角成正比[2], 因此Pt(4)CoFeB(2.2)能夠發射較強的太赫茲輻射. 從圖5可以看出, 多晶Bi2Te3(4)/CoFeB(2)的太赫茲發射性能低于 Pt(4)/CoFeB(2.2). 但是, 多晶拓撲絕緣體與鐵磁異質結的太赫茲發射的研究才開始, 不僅輻射機理不是非常清楚, 值得深入研究, 而且后續對改進這種異質結實現功能化的太赫茲輻射源要比鐵磁-重金屬異質結更加有希望. 因此, 這樣的體系對深入研究超快自旋流的輻射機理, 以及后續太赫茲應用有一定的價值.

圖 5 Bi2Te3(4)/CoFeB(2), W(4)/CoFeB(2.2), Pt(4)/CoFe-B(2.2)的太赫茲發射性能比較Fig. 5. Comparison of the terahertz waveforms generated from the Bi2Te3(4)/CoFeB(2), W(4)/CoFeB(2.2), and Pt(4)/CoFeB(2.2).

4 結 論

本文采用磁控濺射方法制備了多晶拓撲絕緣體Bi2Te3/鐵磁CoFeB雙層異質結, 并利用太赫茲時域光譜系統對Bi2Te3/CoFeB的太赫茲發射性能進行了深入研究. 通過比較分別生長在MgO、玻璃和高阻硅襯底上的Bi2Te3/CoFeB的太赫茲發射性能, 發現MgO襯底上生長的樣品具有較好的太赫茲輻射性能. Bi2Te3/CoFeB異質結的太赫茲發射是通過自旋-電荷轉換過程實現的, 輻射偏振可通過外加磁場方向控制, 太赫茲發射性能接近于Pt/CoFeB. 下一步工作可以對Bi2Te3/CoFeB異質結的太赫茲發射進行更深入的研究, 明確Bi2Te3/CoFeB的太赫茲發射機理, 通過樣品和結構的進一步優化, 獲得更高的發射效率. 本文中采用的磁控濺射方法能夠大尺寸批量生長Bi2Te3/CoFeB樣品, 成本較低, 進一步優化后的樣品將有望走向商業化應用.